Аннотация результатов, полученных в 2018 году
Настоящий проект направлен на развитие технологии приготовления и исследования сверхпроводящих, магнитных и магнитооптических свойств ультратонкопленочных микро- и наноструктур, содержащих слои, различающиеся по электропроводности и магнитным свойствам, которые вследствие синергии и контролируемого взаимовлияния слоев позволят выйти на функциональность, основанную на эффекте близости, магнитооптическом эффекте и возбуждении поверхностных плазмонов. Тонкие пленки и гетероструктуры выращивались на современной высоковакуумной установке, содержащей камеры молекулярно-пучковой эпитаксии, магнетронного распыления и аналитическую, между которыми образцы могут перемещаться без нарушения условий высокого вакуума. В ходе работ по проекту в течение первого года были получены следующие результаты: 1. Освоена технология синтеза и получены серии образцов тонких пленок и тонкопленочных гетероструктур антиферромагнетика CoO, бислоев Co/CoO, гетероструктур Fe/Ag/Co/CoO, Pd/Fe/Pd, Fe/Ag/Fe, VN, VN/Pd, VN/PdFe, Ag и других преимущественно на подложках из оксида магния, а также на сапфире и кремнии. Тонкие пленки различались по толщине, морфологии, кристалличности. Большинство пленок и гетероструктур удалось вырастить эпитаксиально. Толщина слоев контролировалась с точностью до сотых долей нанометра. Все выращенные образцы были охарактеризованы в отношении химического состава, кристаллической структуры, фактической толщины. 2. В бислоях CoO(8nm)/Co(5nm)/Al2O3(подложка) при охлаждении в поле 1000 Ое обменный сдвиг начинает проявляться при температуре около 250 К. При этом величина сдвига увеличивается с понижением температуры и при 30 К составляет 960 Ое. В многослойках CoO(8nm)/Co(4nm)/Ag(4nm)/Fe/MgO(подложка) железо растет в плоскости пленки под углом 45 градусов к основным кристаллографическим осям подложки (Fe[110] II MgO[100]). При 30 К у пленки кобальта появляется обменное смещение 1462, 308, 230 Ое для структур с толщиной слоя железа 1.5, 3.3 и 5.0 нм соответственно. Поворот магнитного момента слоя железа в некотором диапазоне полей является обратимым. Учитывая большую обменную энергию железа, существование магнитной пружины с изменением угла момента по слоям маловероятно. Поэтому момент железа вращается как однодоменная частица. Учитывая линейное изменение магнитного момента с полем (в обратимой области), можно утверждать, что момент железа не доворачивается до второй легкой оси. Учитывая достаточно большую амплитуду уменьшения суммарного момента, можно предположить, что вращение происходит (по крайней мере частично) вместе с моментом кобальта. 3. Выполненные исследования ферромагнитного резонанса (ФМР) многослойки CoO(8nm)/Co(4nm)/Ag(4nm)/Fe на MgO показали, что слои железа и кобальта взаимодействуют между собой межслоевым обменом через слой серебра. Выше температуры Нееля CoO TN = 291 K наблюдается одна линия от двух слоев. Были выполнены измерения ФМР вдоль петли гистерезиса после охлаждения образца в поле 400 мТ до 180 К. При углах отклонения поля от легкой оси на 38 градусов и больше в спектрах можно идентифицировать две линии. Это означает, что в параллельной ориентации наблюдается синфазная («акустическая») мода связанной прецессии магнитных моментов двух взаимодействующих слоев, а «оптическая мода» не наблюдается. Эта сильно уширенная мода в силу малости резонансных полей плохо проявлена и находится, в основном, в области отрицательных полей. Таким образом, магнитометрические и магниторезонансные измерения свидетельствуют о наличии межслоевого обмена в гетеромагнитной системе слоев Fe и Co через разделяющий их слой 4 нм эпитаксиального серебра. 4. Освоен синтез тонких эпитаксиальных пленок нитрида ванадия VN и их гетероструктур с палладием и ферромагнитным сплавом палладий-железо, растущими эпитаксиально на VN. Освоена методика синтеза тонких пленок VN методом реакционного магнетронного распыления металлической мишени V в атмосфере из смеси аргона и азота. Определены оптимальные условия синтеза (давление газовой смеси в магнетронной камере, соотношение парциальных давлений аргона и азота, мощность магнетрона, температура подложки и т.д.), обеспечивающие максимальную близость состава пленок к стехиометрическому 1:1. Выращены и охарактеризованы тонкие пленки нитрида ванадия с толщиной от 15 до 50 нм, а также двуслойные гетероэпитаксиальные структуры VN/Pd1-xFex c x=0 (нормальный металл) и x=0.04 (низкотемпературный мягкий ферромагнетик). В зависимостях сопротивления пленок VN от температуры при T > 70 K проявляется излом между двумя линейными участками, который связан со фазовым переходом между кубической и тетрагональной структурами. Переход в сверхпроводящее состояние для изготовленной серии образцов происходит в диапазоне 7.5-8.5 К, значение критической температуры растет с увеличением толщины пленки. Наличие кристаллического слоя палладия либо сплава Pd0.96Fe0.04 толщиной 20 нм понижает значение Tc. На наш взгляд, последнее происходит вследствие эффекта близости в структурах «нормальный металл – сверхпроводник» и «ферромагнетик – сверхпроводник», соответственно. 5. Выполнено моделирование сверхпроводящих свойств гетероструктур F2/N/F1/S и S1/F1/S2/F2. Изучена температура перехода в сверхпроводящее состояние Tc многослойной структуры F2/N/F1/S, в которой возникает триплетная сверхпроводящая компонента при неколлинеарных намагниченностях F слоев. Был применен точный численный метод для вычисления Tc как функции параметров гетероструктуры, прежде всего взаимной ориентации намагниченностей. Получены зависимости температуры сверхпроводящего перехода Тс от толщины разделительного слоя нормального металла. Воспроизведены все режимы переключения триплетного спинового клапана при реалистичных, взятых из эксперимента параметрах сверхпроводников, ферромагнетика и прозрачностей границ между ними. 6. Освоена технология синтеза тонких эпитаксиальных пленок соединения PdFe в L10 упорядоченной фазе с перпендикулярной магнитной анизотропией на MgO. Тетрагональная симметрия пленки подтверждена данными рентгеноструктурного анализа. Перпендикулярная анизотропия проявляется в данных магнитометрии и мессбауэровских спектрах. 7. Выполнен синтез тонких эпитаксиальных пленок серебра толщиной 50 нм на подложке MgO. Исследованы плазмонные резонансы в геометрии Кречмана - в эпитаксиальной пленке плазмонный резонанс проявляется в виде глубокого узкого минимума коэффициента отражения при углах, отвечающих резонансу с преобразованием до 90% энергии света в плазмоны. 8. Выполнены исследования динамики намагниченности в тонких эпитаксиальных пленках FePt с перпендикулярной магнитной анизотропией после их возбуждения фемтосекундными световыми импульсами. Исследования осуществлялись методом накачки-зондирования с детектированием фотоиндуцированного изменения угла поворота Керра в полярной геометрии. Показано, что для исследованной пленки фотовозбуждение импульсами длительностью 40 фс на длине волны 400 нм позволяет достигать подавления величины намагниченности, превышающего 60%. Восстановление намагниченности происходит по двухэкспоненциальному закону на двух временных масштабах – единиц пикосекунд и сотни пикосекунд. 9. Разработана методика спектроскопического детектирования оптических свойств плазмонных материалов с пространственным разрешением менее 80 нм.

Аннотация результатов, полученных в 2019 году
Разработана технология синтеза S/F1/F2 структур с ниобием в качестве сверхпроводника на монокристаллических (100)-ориентированных Si-подложках. Основные особенности технологии: 1) напыление подслоя кремния, толщиной 10 нм, необходимого для защиты пленки ниобия от материала подложки (оксида кремния), крайне чувствительной к примесям; 2) магнетронное распыление ниобия в аргоне высокой чистоты (99.9999%) с мощностью магнетрона 50 Вт (скорость напыления при такой мощности 1.67 нм/мин) и температуре подложки 120C. Базовое давление в магнетронной камере должно быть не выше 5×10-9 мбар, парциальное давление реакционно-способных газов (кислород, азот, вода и др.) не выше 5×10-11 мбар; 3) напыление серебра, железа и кобальта из эффузионных ячеек (Тячейки=808C для Ag, 1375C для Fe и Co). Температура подложки – комнатная; 4) напыление защитного слоя кремния, толщиной 10 нм. Этот слой необходим для защиты гетероструктуры от окисления на воздухе. В результате использования данной технологии были приготовлены и исследованы гетероструктуры Si/Nb(4-100 нм)/Si, Si/Ag(0-42 нм)/Nb(6-30 нм)/Si, Si/Fe(3 нм)/Ag(0-8 нм)/Nb(15 нм)/Si, Si/Co(2 нм)/Ag(10 нм)/Fe(1.5 нм)/Ag(4 нм)/Nb(15 нм)/Si, Si/Co(2 нм)/Nb(10 нм)/Fe(1.5 нм)/Ag(4 нм)/Nb(15 нм)/Si. Шероховатость полученных гетероструктур около Rq=0.24 нм. Синтезированные пленки ниобия имеют параметры на мировом уровне: например, для пленки Nb, толщиной 30 нм Тс=8.9 К, \DeltaТс=20 мК, RRR=3.74. В структурах Co/Ag/Fe/Ag/Nb (Тс=4.049 К, \DeltaТс=24 мК, RRR=1.54), Co/Nb/Fe/Ag/Nb (Тс=4.462 К, \DeltaТс=66 мК, RRR=2.28) повышение критической температуры гетероструктуры при замене серебра на ниобий происходит за счет увеличения эффективной толщины слоя ниобия и уменьшения подавления сверхпроводимости от ферромагнитного слоя кобальта. Магнитные измерения показали, что коэрцитивные поля обоих ферромагнитных слоев близкие, т.е. их моменты разворачиваются в одинаковых полях. В таких условиях невозможно получить прямой или обратный спин-клапанный эффект. Измерение магнитосопротивления (поле в плоскости пленки) гетероструктур в области температур сверхпроводящего перехода показало два разных характера поведения. В гетероструктуре Co/Ag/Fe/Ag/Nb поведение R(H) имеет классический характер – сопротивление возрастает при развороте магнитного момента ферромагнитных слоев. Это может быть вызвано появлением дополнительных магнитных полей в результате образования доменной структуры в ферромагнетиках или же возникновению триплетной компоненты волновой функции сверхпроводника, которая появляется при появлении неоднородной намагниченности. В гетероструктуре Co/Nb/Fe/Ag/Nb поведение R(H) более необычно – влияние разворотов моментов ферромагнитных слоев никак не отражается на состоянии сверхпроводника. Моделирование свойств тонкопленочных гетероструктур было проведено с использованием матричного метода [Кушнир В.Н.]. Для моделирования была написана программа на языке Фортран в среде Microsoft Visual Studio с использованием пакета Intel Visual Fortran. Используя экспериментальные данные зависимостей Tc, \ksi_GL от толщин слоев для образцов Si/Nb(4-100 нм)/Si, Si/Ag(0-42 нм)/Nb(6-30 нм)/Si, Si/Fe(3 нм)/Ag(0-8 нм)/Nb(15 нм)/Si были получены подгоночные параметры: удельное сопротивление серебра \rho_Ag = 10.7 мкОм*см, длина когерентности в серебре \ksi_Ag = 30 нм, удельное сопротивление интерфейса Nb/Ag R*A = 4.6×10-10 Ом*мм2, удельное сопротивление интерфейса Fe/Ag R*A = 3.6×10-11 Ом*мм2, обменная энергия железа 4000 К. При моделировании структур S/F1/N/F2 и S1/F1/S2/F2 показано, что дополнительный S2 слой может увеличить эффективность режимов спинового клапана в сравнении с дополнительным N слоем при условии сохранения в нем сверхпроводящего состояния. Критическая температура перехода Tc для структур S1/F1/S2/F2 оказывается выше, чем для S1/F1/N/F2 структур. Максимум ΔTc(P-PP) наблюдается при тонком S2, N слое, где Р – состояние с сонаправленными моментами, РР – ортогоналными. Разработана технология синтеза полностью эпитаксиальной структуры типа F1/S/F1 с нитридом ванадия в качестве сверхпроводника. на монокристаллических (100)-ориентированных MgO-подложках. Основные особенности технологии: 1) напыление эпитаксиальных ферромагнитных слоев Pd0.96Fe0.04 и Pd0.92Fe0.08 путем со-испарения палладия и железа из эффузионных ячеек отработанным нами ранее 3-х этапным методом [Esmaeili A. et al. Epitaxial growth of Pd1− xFex films on MgO single-crystal substrate //Thin Solid Films. – 2019. – Т. 669. – С. 338-344.]; 2) реактивное магнетронное напыление нитрида ванадия в смеси аргона и азота в соотношении Ar:N2 = 3:2. Оптимальные параметры напыления: мощность магнетрона 50 Вт (скорость напыления при такой мощности 0.208 нм/мин), температура подложки 500 °C. В результате использования данной технологии были приготовлены и исследованы гетероструктуры Si/VN/MgO, Si/Pd0.92Fe0.08/VN/MgO, Si/Pd0.92Fe0.08/VN/Pd0.96Fe0.04/MgO и Si/VN/Pd0.96Fe0.04/MgO. Шероховатость полученных пленок около Rq=0.35 нм. Измерение магнитных петель гистерезиса образца Pd0.92Fe0.08/VN/Pd0.96Fe0.04 показало наличие двух раздельных коэрцитивных полей (15 Э и 40 Э). Меняя магнитное поле от -25 Э до 25 Э мы получаем со-направленную (P) или противоположно направленную (AP) взаимную ориентацию магнитных моментов. Измерение магнитосопротивления в области перехода в сверхпроводящее состояние показало, что сопротивление структуры выше при нахождении образца в состоянии с противоположно направленными моментами (АР), чем в состоянии с со-направленными (Р). Т.е. мы наблюдаем инверсный спин-клапанный эффект. При развороте момента из Р в АР-состояние наблюдается дополнительный пик в сопротивлении. Это, вероятно, вызвано возникновением в Pd0.96Fe0.04 неоднородной намагниченности (вида магнитной пружины), которая отвечает за появление триплетной компоненты волновой функции сверхпроводника, увеличивая тем самым сопротивление VN. Ферромагнитные слои F1 и F2 описаны как однодоменные не взаимодействующие друг с другом структуры с кубической (в плоскости пленки) магнитокристаллической анизотропией. При приложении поля вдоль легкой оси (что и было реализовано в эксперименте) магнитная петля гистерезиса будет квадратной. Используя полученные из эксперимента данные ξ и Tc уединенной пленки VN, была вычислена критическая температура для F1/S, S/F2 и F1/S/F2 гетероструктур. Подгоночными параметрами были величина обменного поля Pd0.92Fe0.08 800 К, \gamma_B_F1S = 0,034 и \gamma _B_SF2 = 5,506. Достигнуто хорошее согласие с экспериментальными данными. Экспериментальная величина критической температуры составила: VN/Pd0.96Fe0.04 - 7.197 К, Pd0.92Fe0.08/VN - 6.067 К, Pd0.92Fe0.08/VN/Pd0.96Fe0.04 - 5.400 К. Расчетные критические температуры составили 7.196 К, 6.067 К и 4.988 К, соответственно. Из расчетов также следует, что Тс=4.9885 К для АР-состояния и Тс=4.9883 К для Р-состояния. Методами фемтосекундной оптической и магнитооптической спектроскопии проведены исследования тонкой эпитаксиальной пленки низкотемпературного магнитомягкого сплава Pd0.94F0.06 на подложке (001)-MgO. Определены времена фотоиндуцированного размагничивания и восстановления намагниченности; последнее проявляет критическое замедление при приближении к температуре ферромагнитного упорядочения T_C = 190 K снизу. Показано, что динамика изменения коэффициента отражения после импульса фотовозбуждения испытывает эволюцию от двухэкспоненциальной в парамагнитной фазе к четырёхкомпонентной при 80 K < T < T_C с тенденцией к упрощению до трехкомпонентной при T < 50 K. Согласно нашей интерпретации, подобная эволюция, наряду с проявлением дополнительной нарастающей компоненты в магнитном отклике при 80 K < T < T_C, свидетельствует о магнитной и электронной неоднородности пленки, связанной с разбросом локальных концентраций железа. Доля мелкомасштабных вкраплений парамагнитной фазы оценена в примерно 10% по объему. Рекомендована к практической реализации F1/N/F2 гетероструктура на основе эпитаксиальных пленок L10-упорядоченных соединений FePt и FePd для создания на их основе искусственного ферримагнетика, в котором два крайних слоя представлены соединениями FePt и FePd, а промежуточный слой субнанометровой толщины изготовлен из немагнитного металла и служит для установления антиферромагнитного характера связи между слоями F1 и F2. Такая система может продемонстрировать фотоиндуцированное размагничивание, сходное с наблюдаемым в тонких пленках аморфного ферримагнитного сплава GdFeCo. У пленок FePd и FePt, исследованных в настоящей работе, наблюдаются качественно сходные различия во временном поведении намагниченности. В таком случае, искусственный ферримагнетик характеризовался бы высокой перпендикулярной магнитокристаллической анизотропией и способностью перемагничиваться под действием света. Первое обеспечит высокую плотность записи информации на магнитный носитель, второе – высокую скорость записи/чтения благодаря чисто оптической технологии с задействованием сверхкоротких лазерных импульсов. Методом реактивного магнетронного напыления синтезированы ультратонкие пленки оксинитрида титана на подложках Si(100), Al2O3, MgO. По данным эллипсометрии, вещественная часть диэлектрической проницаемости пленок принимает близкие к нулю значения в широкой спектральной области, приходящейся на видимый и инфракрасный диапазон длин волн. Такое поведение характерно для композитов и является важным для развития опто-плазмонных приложений, поскольку в таких пленках могут возбуждаться плазмонные резонансы на разных частотах прямым действием света, не через призмы, решетки и т.д. FDTD моделирование композитных пленок TiN/TiO2 показало, что 2ENZ (epsilon-near-zero) поведение возникает вблизи порога перколяции. Изучение структуры поверхности пленки с помощью атомно-силовой микроскопии подтвердило это теоретическое предсказание. Исследование дальне- и ближнеполевыми методами спектров комбинационного рассеяния света показало присутствие нитрида и оксида титана, как в кристаллическом (для TiO2 в фазах рутила, атаназа и брукита), так и аморфном состоянии. Показано, что тонкая пленка TiON может быть представлена как смесь TiN/TiO2, поэтому можно вычислить эффективную диэлектрическую проницаемость композитной пленки для понимания образования широкой зоны, в которой вещественная часть диэлектрической проницаемости принимает близкие к нулю значения. В спектре гигантского комбинационного рассеяния света на пленке оксинитрида титана обнаружена полоса на 480 см-1, которая была интерпретирована как нелинейный стоксов обертон. На планарных антеннах квадратной формы размером 100x100 нм2 методом конфокальной рамановской микроскопии удалось экспериментально наблюдать появление кратных обертонов без ангармонизма. Важным результатом является наблюдение оптического сверхразрешения λ/8 на таких субволновых планарных антеннах. Преодоление дифракционного предела возможно благодаря специфической нелинейности вынужденного комбинационного рассеяния света в условиях околонулевого значения вещественной и малой величины мнимой частей диэлектрической проницаемости.

Аннотация результатов, полученных в 2020 году
В 2020 году выполнены следующие работы и получены наиболее важные результаты: 1. Синтезированы полностью эпитаксиальные гетероструктуры Pd0.92Fe0.08(12 нм)/W(0.7 нм)/Pd0.96Fe0.04(12 нм)/MgO(100) – пилотный образец, и Si(10 нм)/VN(12 нм)/Pd0.96Fe0.04(6 нм)/W(0.7 нм)/Pd0.92Fe0.08(3 нм)/Cr(2 нм)/MgO (100) – сверхпроводящий спиновый вентиль. Установлено, что при данной толщине вольфрама два слоя F1 и F2 взаимодействуют слабо антиферромагнитно (эффективное поле 22 Ое). Измерение анизотропного магнитосопротивления при температуре 5 К показало, что в исследованном спиновом вентиле легкие оси в плоскости были направлены вдоль <100> осей, а тяжелые вдоль <110>, что является аномальным для пленок Pd1-xFex с данной концентрацией железа. В исследованной структуре сверхпроводимость нитрида ванадия оказалась сильно подавлена, критическая температуре была ниже 1.9 К. 2. Синтезирована полностью эпитаксиальная гетероструктура Pd0.92Fe0.08(12 нм)/VN(20 нм)/Pd0.96Fe0.04(20 нм)/MgO(100). Температура сверхпроводящего перехода составила 3.89 К. Верхняя часть перехода оказывается достаточно сильно размыта, что указывает на недостаточную однородность гетероструктуры. При измерении магнитосопротивления (на температуре перехода 3.88 К) был установлен инверсный эффект в сверхпроводящем спиновом вентиле, т.е. критическая температура (Тс) сверхпроводящего слоя была выше для сонаправленных моментов слоев F1 и F2, чем для противоположно направленных. Уменьшение толщины сверхпроводника привело к более выраженному проявлению эффекта по сравнению с предыдущим вариантом. Исследование анизотропного магнитосопротивления отдельной эпитаксиальной пленки Pd0.92Fe0.08(20 нм). показало, что разворот момента происходит путем распространения двух 90-градусных доменных стенок. Поэтому в полях разворота наибольшим образом проявляется влияние триплетной компоненты (проявляющейся максимально при ортогональной взаимной ориентации моментов) и наблюдается скачок сопротивления (падение Тс). 3. Измерено магнитосопротивление RS4 (H) образца спинового клапана S4 Pd0.92Fe0.08(12 нм)/VN(20 нм)/Pd0.96Fe0.04(20 нм)/MgO(100) в той же геометрии, что и магнитный гистерезис, то есть начиная с параллельной магнитной конфигурации P и поля, приложенного в плоскости вдоль оси легкого намагничивания. При уменьшении магнитного поля от +100 Э сопротивление сначала падает, достигает минимума при ~ 30 Э, а затем возрастает. После прохождения нулевого поля сопротивление продолжает расти и примерно через 30Э снова падает. Сканирование поля в противоположном направлении дает кривую, симметричную относительно H = 0 Oe. На зависимости RS4 (H) наблюдаются пикообразные аномалии, которые, очевидно, коррелируют с перемагничиванием ферромагнитных слоев Pd0.96Fe0.04 и Pd0.92Fe0.08. Ямки провалов при значениях поля около ± 80 Э не коррелируют с какими-либо изменениями магнитных конфигураций в этих диапазонах полей. Измерения магнитосопротивления пилотного образца MgO/VN/Si (S1), полученного в том же процессе осаждения с образцами S2-S4, показали, что провалы в магнитосопротивлении происходят от самой пленки VN. Выполнены измерения магнитосопротивления с разверткой поля внутри малой петли гистерезиса. Развертка магнитного поля вызывает переключение из состояния P ферромагнитных слоев Pd1-xFex в положительном направлении поля в состояние AP, возникающее при H ≈  24 Э, и обратно при H ≈ +28 Э для завершения второстепенная петля. Независимо от истории, сопротивление структуры выше с конфигурацией магнитных моментов AP, чем с конфигурацией P. Таким образом, экспериментально наблюдался обратный (инвертированный) эффект спинового клапана. 4. Выполнено моделирование критической температуры перехода в сверхпроводящее состояние Tc как функции параметров S/F1/F2 гетероструктур, которые в «грязном» пределе описываются с помощью уравнений Узаделя, использовался матричный метод [Кушнир В.Н.: Докторская диссертация, Минск 2014]. Для поиска оптимальной конфигурации в широком диапазоне толщин слоев гетероструктуры была написана программа на языке Фортран в среде Microsoft Visual Studio с использованием пакета Intel Visual Fortran. Параметры материалов и границы S/F использовались из работы [Ya. V. Fominov et al. Nonmonotonic critical temperature in superconductor/ferromagnet bilayers // Physical Review B. – 2002. – Т. 66. – №. 1. – С. 014507.]), граница F1/F2 рассматривалась в приближении идеальной границы. В моделированиях прямой режим демонстрировал наибольшую величину ΔTс разницы между критической температурой при антипараллельной и параллельной ориентациями намагниченностей ферромагнитных слоев из всех режимов спин-клапанного эффекта 3,9К. Характерной толщиной ферромагнитного слоя F1 для прямого режима была толщина до достижения минимальной Тс в зависимости Tc(dF) двухслойной структуры S/F. Для ферромагнитного слоя F2 характерной толщиной dF2 с наибольшей Tc при антипараллельной конфигурации была толщина 50% от dF1. Для триплетного режима получена наибольшая величина ΔTс разницы между критической температурой при параллельной и перпендикулярной ориентациями при данных параметрах структуры в 0,7К. 5. Показано, что в двухслойной гетероэпитаксиальной структуре W/Pd0.94Fe0.06 типа N/F (нормальный тяжелый металл/ферромагнетик) наблюдается прямой спиновый эффект Холла, проявляющийся в возможности детектирования сигнала ФМР от F-слоя при пропускании через гетероструктуру переменного тока и в отсутствие модуляции магнитного поля. Дана оценка эффективного модулирующего поля, составившая 0.04 Гс при амплитуде тока 2.5 мА. 6. Успешно синтезирована трехслойная гетероэпитаксиальная тонкопленочная структура FePd/W/FePd с перпендикулярной магнитной анизотропией и антиферромагнитной связью между слоями FePd. Оценка величины константы связи по величине поля (приложенного в плоскости), отвечающей насыщению кривой намагничения, составила J = -3.6 эрг/см2. Показано, что частота фотоиндуцированной прецессии намагниченности трехслойной гетероструктуры отличается от частоты прецессии для одиночной пленки. Полученные результаты свидетельствуют о возможности синтеза искусственного ферримагнетика на базе слоев FePd и FePt, перспективного в отношении сверхбыстрого индуцированного фемтосекундным световым импульсом обращения намагниченности. 7. Серия эпитаксиальных пленок сплава Pd1-xFex (x = 0, 0,03, 0,06 и 0,08), перспективных для сверхпроводящей спинтроники, исследована методами фемтосекундной оптической и магнитооптической лазерной спектроскопии в широком диапазоне температур от 4 до 300 К. Показано, что переход в ферромагнитное состояние проявляется как в изменении характера временных зависимостей коэффициента отражения, так и переходных процессов магнитооптического эффекта Керра. Магнитная неоднородность типа ферромагнетик / парамагнетик, присущая сплавам Pd1-xFex с высоким содержанием палладия, проявляется в возникновении второй стадии фотоиндуцированного размагничивания длительностью 10-25 пс, которая исчезает при низких температурах только в образце x = 0,08. Количество остаточной парамагнитной фазы можно определить по величине компонента медленной релаксации отражательной способности, и оно оценивается как ~ 30% для x = 0,03 и ~ 15% для x = 0,06 пленок. Минимальное содержание железа, обеспечивающее магнитную однородность ферромагнитного состояния в сплаве Pd1-xFex при низких температурах, составляет около 7-8 ат.%. 8. Исследованы времяразрешенные отклики коэффициента отражения пленки серебра на подложке MgO на длине волны 800 нм в геометрии Кречмана после фотовозбуждения пленки фемтосекундными световыми импульсами. Различие более чем на порядок в амплитудах откликов коэффициента отражения при свете зондирования вне условий и в условиях плазмонного резонанса может быть связано только со сверхбыстрой модификацией условий плазмонного резонанса вследствие фотовозбуждения образца. Моделирование изменения плазмонного резонанса вследствие модификации вещественной ε1 и мнимой ε2 компонент диэлектрической восприимчивости дает основания связывать различающиеся по знаку компоненты откликов, измеренные при углах падения, отвечающих спадающему и нарастающему участкам плазмонного резонанса, с фотоиндуцированным возмущением ε1, а аналогичные компоненты одного знака – с возмущением ε2. В условиях возбуждения высокой интенсивности (9 мДж/см2 на длине волны 400 нм) и динамика электронной подсистемы, и приход волны деформации к свободной поверхности пленки приводят к модификации ε1. В условиях возбуждения средней интенсивности (1.5 мДж/см2) динамика электронной подсистемы обуславливает изменение ε2, а приход волны деформации к свободной поверхности пленки приводит к модификации ε1.